Исследование оптических и электрических свойств кристаллов Si и Ge, содержащих дислокации и границы зерен тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

РГБ

им

РОССИЙСКАЯ А1ОДЕШЯ НАУК ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им.А.Ф.ИОФФЕ

На правах рукописи УВД 531.311.33

Ш Р В Г Е Р Юрий Георгиевич

ИССЛЕДОВАНИЕ ОПТИЧЕСКИХ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИ: свойств КРИСТАЛЛОВ И се. СОДЕРЖАЩИХ ДИСЛОКАЦИИ И • ГРАНИЦЫ ЗЕРЕН

01.04.10 - физика полупроводников и диэлектриков

Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук в форме научного доклада

Санкт-Петербург 1993

Работа выполнена в Физико-техническом институте им.А.Ф.Иоффе

Российской Академии наук.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор А.А.Гиппиус,

доктор физико-математических наук, профессор М.Г.Мильвидский,

доктор физико-математических наук, профессор А.А.Рогачев.

Ведущая организация: Институт физики твердого тела

Российской АН (г.Черноголовка),

Защита диссертации состоится " 3 " июня 1993 г. в №часов • на заседании специализированного совета Д.003.23.02. Физико-технического института им'.А.Ф.Иоффе Российской АН, по адресу: 194021, СтПетерОург, ул.Политехническая, 26,.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФТИ им.А.Ф.Иоффе.

Диссертация в форме научного доклада разослана "28" апреля 1993г,

VI

Ученый секретарь специализированного совета

доктор физико-математических наук Л.М.Сорокин

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Стр.

1. ВВЕДЕНИЕ......... ........................................4

2. ОБ ЭЛЕКТРОННОМ СПЕКТРЕ ДИСЛОКАЦИИ .................б

3. КЛАССИФИКАЦИЯ ЛИНИЙ ДИСЛОКАЦИОННОЙ ЛЮМИНЕСЦЕНЦИИ

В 81 .............................................................8

4. ОДНОМЕРНЫЕ ДИСЛОКАЦИОННЫЕ ЭКСИГОНЫ В Оа и. 31 .... 17

' 5. ЭЛЕКТРО-ДИПОЛЬНЫЙ СПИНОВЫЙ РЕЗОНА 1С ЭЛЕКТРОНОВ

НА 60° - ДЖЛОКАЦШХ В Ое.........................35

6. ГРАНИЦЫ ЗЕРЕН В БИКРИСТАЛЛАХ ае И ДИСЛОКАЦИИ В ПОЛИКРИСТАЛЛАХ ............................................................42

7. ЗАКЛЮЧЕНИЕ..............................................................................46

•БИБЛИОГРАФИЯ.................................................................48

Работа посвящена исследованию дислокационной люминесценции кристаллов Се и 81. В цзнтре внимания - попытка создать атлас и дать классификацию спектральных линий, связанных с дислокациями. В основу классификации положена идея о фундаментальной роли вектора Е-сргерса в определении энергетического спектра дислокаций.

В прикладном аспекте исследовалось влияние дислокаций на эффективность поликристаллических кремниевых солнечных элементов. Эта часть работы проводилась совместно с сотрудниками крупнейшего производителя солнечных элементов НПК "САТУРН", г.Краснодар. Методические, экспериментальные и теоретические исследования, положенные в основу диссертации, выполнены в 1982 - 1992 гг. и опубликованы в работах [1-23].

1. ВВЕДЕНИЕ

В последнее .время возрос интерес к исследованию электронных свойств протяженных дефектов, из-за их важности в процессах 'рекомбинации [Ли, генерирования примесей [Л2] и в работе полупроводниковых приборов СЛЗ].

Исследование люминесценции полупроводниковых кристаллов, содержащих дислокации и иные структурные дефекты, представляется важным, поскольку энергетическое положение линий дает информацию об электронной структуре дефекта, а, например, дополнительное сканирование образца позволяет получить ' карту распределения -протяженных дефектов в изучаемом кристалле [Л4].

Важнейшей задачей спектроскопии структурных дефектов является составление атласа- спектральных линий различных дислокаций, из которых основными являются: 60°- дислокации, дислокации Ломера-Коттрелла и дислокации Франка.

Основная трудность при идентификации линий люминесценция, связанных с протяженными дефектами, обусловлена сложностью приготовления образцов, содержащих только один тип дефектов. Обычно в кристаллах всегда имеется несколько видов дислокаций и дислокационных комплексов.

Поэтому спектры люминесценции являются сложными, зависящими от условий введения дислокаций, последующей тепловой обработки, и для их правильной интерпретации необходимо использозать не только все возможности современной спектроскопии, но и технологии генерации дефектов. Необходимо также иметь хорошо разработанные теоретические модели электронной структуры рассматриваемых дефектов.

До начала нашей работы исследования дислокационной люминесценции кристаллов Ge и Si проводились несколькими грушами исследователей: А.А.Гиппиусом I.JI53, А.А.Патриным [Л6], Э.А.Штейнманом СЛ7.Л8], К.Сумкно 1ЛЭ], Р.Зауаром ГЛ101.

Основные результаты зтих исследований состоят в установлении связи наблюдаемых линий люминесценции с присутствием в кристалле дислокаций, выяснении роли. ■ примесей и точечных дефектов [Л9.ЛШ, а также условий введения дислокаций в кристалл tJI123.

В настоящей работе показано, что простая модель, основанная на "представлении об одномерных зонах, отщепленных деформационным полем дислокации от краев объемных зон, позволяет классифицировать основные линии дислокационной фотолюминесценции в кристаллах Ge и S1, объяснить основные черты низкотемпературной люминесценции, принимая во внимание зкситонные эффекты, а также явиться научной основой эффективного метода неразруш&вдего контроля структурных дефектов в полупроводниках.

Ка защиту выносятся следующие основные результаты:

- классификация спектральных линий структурных дефектов в S1,

- наблюдение и исследование дислокационных экситснов в Ge и экситонных комплексов в SI t

- эффект гашения дислокационной люминесценции S1 э магнитном поле г

- эффект четной электропроводности границ зерен в Get

- наблюдение электро-,ципольного спинового резонанса электронов на 60°- дислокациях в Ge

2. ОБ ЗлЕКТРОННОМ СПЕКТРЕ ДИСЛОКАЦИЙ

Связанние электронные состояния на дислокации могут быть обусловлены тремя основными факторами [Л 131:

- полем упругих напряжений дислокации:

- оборванными связями, примесями и дефектами в ядре 'дислокации;

- примесной атмосферой и/или собственными точечными дефектами в окрестности даслокацш.

Известно, что короткодействущий потенциал ядра дислокации и дальнодействугощее поле напряжений еокруг .дислокации приводят к образованию одномерных зон в электрошом спектре полупроводника ЕЛ 143.

Короткодействующий потенциал дислокации определяется величиной вектора Еюргерса и структурой ядра дислокации. Ядро дислокации монет содержать оборванные связи, перегибы, ступеньки, быть реконструированным и декорированным примесями. Расчет одномерных зон (1D-) и уровней, связанных с дефектами ядра дислокации, является сложной- задачей, однако, в общем случае можно предполагать, что это будут глубокие зоны или уровни,эффективные в процессах безызлучателъной рекомбинации.

Поле напряжений дислокации создает 1 D-дислокационные зоны, отщепленные от краев соответствующих, зон на энергии Е и Е

1 С 1 V

Через эти зоны в основном вдет излучателъная рекомбинация носителей благодаря большому сечению их захвата в эти сосгоягая, рис.1.

Оценим энерпш связи электронов и дырок в 1-D зонах из условия мшгамума полной энергии для случая простых зон и краевой дислокации. Потенциальная энергия электрона в поле напряжений дислокации может быть записана как:

F = - (1)

где b-модуль вектора Бюргерса и S - константа деформационного потенциала. Если электрон локализован на расстоянии R в направлении градиента потенциала f = к/2, но его

Fnc.1. Схематическое

представление электрищоП структура дислокации и излучатолышх переходов между одномерными золами, отщепленными деформационным полем от объемных зон. Е и

1 с

Е энергии связи электронов и дырок на дислокации, Е -уровень Ферми, контролируемый примесями и дефектами в ядре дислокации.

потенциальная энергия будет Е (R) = -S-b/(2¡nR). При этом

р

кинетическая энергия, оцененная из принципа неопределенности, есть: Ek(R0) = f>a/(2mR0). Можно найти RQ= 2jtfi/(S-b-m), соответствующее минимуму полной энергии и оценить энергию связи электрона (дырки) EJo(i - (3-b)2-m/8j[2ña. Тогда для типичных значений s = 2-5 еУ, b = 3 A, m = 0.1m мы получим характерные энергии связи электрона (дырки) в' поле напряжений дислокации Е, , = 50 + 200 те\".

1 О ( 1 V )

Приведенные выше оценки энергии связи очень груба, вариационные расчеты энергий связи Е1о( для Ge и SI [JT151 дают меньшие энергии связи. Однако и эти расчеты не учитывают отклонений от л1шейной теории упругости вблизи ядра дислокации, давая заниженные значения энбрптй связи.

Поле упругих напряжений вокруг дислокации является стабильным, внутренне присущим свойством дислокации, слабо зависящим от структуры ее ядра и степени декорации примесями, и определяется ее топологическим зарядом - вектором Еюргерса. Поэтому ID-знергетические зоны, отщеплечные полем деформации от краев соответствующих объемных зон, образуют, по нашему мнении, основу электронной структуры дислокации. Дислокацию удобно рассматривать как специфич&ский одномерный полупроводник со своей запрещенной зоной, который находится в контакте с объемным полупроводником.

Дефцкти ядра дислокации приводят: к эффективному легированию ^-полупроводника, т.е задают в кем уровень Ферми и концентрацию носителей в 10-зонах, а такие влияют на кинетические параметры этих носителей (подвижность, время жизни и др.).

Пригласи з окрестности дислокации (атмосфера Ксттрелла) ответственны за "контактные" явления на границе между Ю-дислокационанм и объемным полупроводниками и влияют на такие параметры, как радиус цилиндра Рида, сечение захвата носителей из объема полупроводника за дислокацию и др.

Б экспериментах могут проявляться дислокационные состояния всех трех типов. Непример, ЭПР позволяет изучать состояния с неспаренными элоктроннамк спинами, хоторне локализованы на оборзанных связях, дефектах ядра и примесях . Шб]. Электро-дипольчый спиновый резонанс (ЭДСР) регистрирует подвижные состояния с неспаренннми спинами в 13-зонах 1Л173. Эффект Хохла позволяет определить положение уровня Ферми в системе, состоящей из 1¿-дислокационного .и объемного полупроводников [Л13], а нестационарная емкостная спектроскопия (БЫВ) - энергии ионизации дефектов и примесей в ядре и окрестности дислокаций СЛ191.

В фотолюминесценции кристаллов, содержащих дислокации, проявляются прежде всего состояния в 13-деформационных зонах, поскольку они обладают наибольшими сечениями захвата для неравновесных носителей. Кроме того, носители в этих состояниях сла(Зо взаимодействуют с решеткой, по сравнению с состояния:«! в ядре дислокации, и имеют высокую_ вероятность излучателыюй рекомбинации, поскольку из-за ограничения в движении носителей в плоскости, перпендикулярной оси дислокации, импульс, необходимый для рекомбинации носителей в кепрямозонном полупроводнике, может Сыть передан самой дислокации 1Л2П].

3. КЛАССИФИКАЦИЯ ЛИНИИ ДИСЛОКАЦИОННОЙ ЛЮМИНЕСЦЕНЦИИ В

Дислокационная лшинесценция в была открыта Дроздовым, Лнтринш и Ткачевым в 1976 г. Они обнаружили четыре новые линии .лхпнасц&ации Д1-Д4- и показали, что они связаны с дислокациями

СЛ16].

Однако, тип дислокаций и мех&низм рекомбинпщш носителе!', на дислокациях не были выяснены.

Целью настоящей работа было изучение механизмов рекомбинации и идентификация лияий дислокашкамоЯ люминесценции.

Было показано, что при заданном направлении вектора Бюргерса энергия связи носителя з деформационном поле даслокаиии пропорциональна квадрату модуля его краевой компонента. Существующие расчеты для нескольких типов дислокаций показывают, что вклад деформационного поля, обусловленного винтовой компонентой вектора Бюргерса |Ъ | , в энергию связи носителей на порядок меньше соответствующего Еклада от деформационного поля. связанного с краевой компонентой |Ьв| [Л?!1. Поэтому в первом приближении энергии связи электронов и дырок в 1Б-зонах можно считать пропорционалыгсми 1Ьв1а. Тогда положение линий дислокационного излучения, обусловленного рекомбинацией носителей, находящихся в 1Б-зонах, можно грубо оценить по формуле:•

= Ед- А[Ьв/а]2. (2)

Здесь а - постоянная решетки кристалла, Е - ширина запрещенной зоны, А - подгоночная константа, по порядку величины равная А- з2таа/4я2л2 , где Е - усредненная константа деформационного потенциала и ш - средняя эффективная масса носителей.

В таблице 1 приведены оценки суммарных энергий связи электронов и дырок на дислокациях, а также оцет; пологий лиьий фотолюминесценции, найденные по формуле (2) для различных типов дислокаций в кремнии. Е последнем столбце приведены экспериментальные данные о положешях линий фотолюминесценции в ряде исследовашшх кристаллов с дислокациями различных типов.

Эксперименты , выполненные на кристаллах, содержащих дислокации различного типа, показали, что энергия излучаемых квантов уменьшается с увеличением вектора Бюргерса дислокаций рис.2. Пс .ожение линий неплохо согласуются с формулой (2). рис.З.

4.2 X

" 5

__д_

» 5

Ц

20 * 2000

ео «эзоо

< 3

»

\ --•

У

<»■ — £ \

1.2 1.4 1.6

Рис.2. Спектры люминесценции и тем-микрофотографии различных

дефектов в кристаллах Б1. а - эпитаксиальные дефекты упаковки

(Э?) __

Ь - эпитаксиальные Б?,

несовершенные

с - петли Шокли, 60°-дислокации с! - стержнеобразные дефекты е - окислительные БГ 1 - дислокации Ломера-Коттрелла йД.и.к - микродефекты А, А+В, В, С,, Б - типов. Масштабы ТЕМ шкрофотографий: в 1 см 1.5, 1.0, 0.7, 0.7, 0.5, 0.4, 0.7 мкм на рис. от а до g.

Таблица 1

| Тип дислокации Ь/а ;Ьв/а) Е.теУ ьо.гаеУ Экспер. Ссылка I

30°-частичная 1/6 С211] 1/24 30 1140 -

Вершинная дисл. 1/6 С1101 1/18 45 1125 1023 [Л151I

Стержнеобраз. 1

[113] дефекты 1/3 [001] 1/9 90 1С30 903 [22]

90°-частичная 1/6 [1121 1/6 130 1040 1013 [101 1

Частичная дисл. 1

Френка 1/3 [111] 1/3 2Т0 900 870(Д2) [10]

бО°-нерасщепл. 1/2 [101] 3/8 300 870 840(Д12 [10] I

Ломера-Котрелла 1/2 [110] 1/2 400 770 808(Д1) [10] |

0.00 0.10 0.20 0.30 0.«0 0.90 О.вО

(Ь./а)2

Рис.3. Зависимость положения линий дислокационной лхмичесценцш от квадрата краевой компоненты вектора Бюргерса.

СЕРИИ ЛИНИИ

Формула (2) не учитывает расщепления дислокаций. Поскольку из (2) следует, что связашше состояния носителей на 90°-частичной дислокации глубже, • то она дает основной вклад в фото тшнесценцию. Влияние же деформационного поля 30°-частичной дислокации можно рассматривать как возмущение [10,12]. Поэтому в кристалле, содержащем дислокации с различной шириной дефектов упаковки, наблюдаются серии линий, соответствующие бО°-дислокациям с различными расстояниями между частичными дислокациями, которые могут изменяться лишь дискретно с шагом, равным постоянной решетки дефекта упаковки ЕЛ23.Л24]. Энергетическое положение линий люминесценции для дислокаций с различными ширинами дефектов упаковки можно описать формулой:

Е = Е - А/г . (3)

п со п

Е - энергия фотона, соответствующего рекомбинации носителей, связанных на 90°-частичной дислокации при бесконечно большой ширине дефекта упаковки; А - постоянная, по порядку величины равная:

5 .. Ь30° н -а А - " - ---к 0

4 к 4УБя

гп= г + па, п -целое число, а - минимальный шаг изменения г, определяв;,¡ый структурой двумерной решетки дефекта упаковки. Для грубой оценки А можно положить 3 =20еУ в Се и ЮеУ в Б1. Тогда в соответствии с приведенной выше формулой получим А =4000теУ-А для Се и А =2000теУ-А для Б1.

На рис.4 представлены зависимости положений линий в 81 и ве от обратной ширины дефекта упаковки. Экспериментальные значения энергий линий в сериях хорошо описываются формулой- (3), если принять параметры А и Е равными: А =4340теУ-А, Ею=598,9теУ для Се и А = 2790 гсеУ-А, Е =1038теУ для Б1. Полученные

СО

экспериментальные величины А для германия и кремния согласуются с приведенной выше грубой оценкой, а отношение констант А для Се и 81 соответствует отношению констант деформационных потенциалов

для этих полупроводников.

Рис.4. Положение линий в сериях в зависимости от обратной ширина дефекта упаковки.

О - по данным работ СЛ23] для и [Л24] для Се. Сплошная линия - теория, черточками отмечены ширины дефектов упаковки. Левая шкала для Б!, правая шкала для Се.

Таким образом, в кремнии,- согласно (3), спектр люминесценции неравновесных 60°-дислокаций с различными степенями расщепления должен простираться о? линии 87.0 шоу, соответствующей нерасщепленной 60° дислокации, до линии 1040 соответствующей изолированной 90°-частичной дислокаций.

Экспериментально в кристаллах кремния, приготовленных методом двухстадийной деформации и содержащих неравновесные расщепленные 60" дислокации, наблюдались серии линий в диапазоне

ьо ^ 940 * 1013 шеУ, что хорошо согласуется с оценкой по формуле (3). Расщепленной 60° дислокации с равновесной шириной дефекта упаковки 50 А соответствует промежуточная линия Д4, экспериментальное положение которой равно Ли = 1000 теУ. Линия ДЗ является фононным повторением линии Д4 Ш43.

О ПРИРОДЕ ЛИНИИ Д1иД2.

Природа линий Д1 и Д2 до сих пор является предметом дискуссий. Эти линии не расщепляются при двухстадийной деформации [Л23]. Они проявляются как при деформации кристаллов в направлении [213], так и после различного рода технологических термообработок СЛ25]. Наш бы/л проведены три серии экспериментов направленных.на выяснение природы этих'линий.

1. Исследовались тонкие слои кремния [20], в которых создавались протяженные дефекты с большой плотностью 10~9см~2. Электронно-микроскопические исследования показали, что - 90% этих дефектов являются петля;®! Франка. Исследуемые слои создавались амортизацией тонкого слоя 4000 А кремния путем имплантации ионов германия с энергией 400 кеУ и последующей быстрой рекристаллизацией в течение 3 + 100 секунд. Рис.5.

Рлс.5. ТЕМ-изображение типичных дислокационных петель вблизи поверхности (100) кремния после ионной имплантации и отжига, а) сечение образца, б) вид сверху на поверхность (100).

Основные параметры дислокационных петель представлены в таблице 2.

Таблица 2

Дислокационные петли вблизи поверхности после имплантация и отжига

Атмосфера Толщина . Время Средний Плотность,

отжига аморфного сло^ отжига, диэкетр см"3-109

нм с нм

90% На 200 3 30 17.0

+ 10« оа 200 10 40 8.4

200 30 50 5.1

200 100 100 2.4

100Ж N 390 3 41 5.1

390 10 47 4.9

390 . 20 - -

390 30 - -

Из рис.б. и табл.2 видно, что с исчезновением петель при увеличении времени отжига в чистом азоте с 3 до 100 с . исчезает линия излучения Д2 и, напротив, при отжиге в кислородосодержащей среде с ростом суммарной длины петель Франка интенсивность линии Д2 возрастала. Таким образом, получешше результаты указывают на связь линии Д2 с петлями франка.

2. Во второй группе экспериментов мы специально создавали окислительные дефекты упаковки, ограниченные частичными дислокациями Франка с вектором Бюргэрса 1/311111 и дислокации Ломера-Котрелла с вектором Еюргерса 1/2 [1101 путем "мягкого" повреждения поверхности с последующим окислением при Т = 1050°С в течение 30 минут. Тип дефектов определялся из дифракционного анализа ТЕМ-изображений.■ Исследование люминесценции показало, что в спектрах этих кристаллов наблюдались только две лилии Д1 и Д2.

3. Я,наконец, нами исследовались кристаллы деформированные

0.90 1.00 Energy (eV).

0.70 0.80

0.90 1.00 Energy (eV).

Рис.6'. Спектры фотолюминесценции Si после ионной имплантации 400 keV ?0Ge и быстрого отжига при Т = 1085°С..

1 • 10 СМ

Времена отжига указаны на рисунках. Атмосферы отжига: (а) Na, (Ъ). 90% N3/10% 02.

в направлении ПШ. В этом случае возбуждалось три плоскости скольжения {111} и была велика вероятность' образования сидячих дислокаций Ломера - Котрелла. .Данные ТЕМ - исследований подтвердили наличие в кристалле таких дислокаций, а в спектрах фотолюминесценции этих кристаллов линия Д1 была преобладающей.

Таким образом, на основании этих опытов мы пришли к заключению,"что линия Д1 связана с краевыми дислокациями с вектором Бюргерса b = 1/2 [1101, а линия Д2 с. частичными дислокациями Франка Ь = 1/3 ИШ в потом соответствии с тц-едложенной классификацией.

4. ОДНОМЕРНЫЕ ДИСЛОКАЦИОННЫЕ ЭКСИТОНЫ В Бе и

Концепция дислокационного экситона была развита в работах Ш4, Л26-Л281. Предлагались различные типы дислокационных экситонов; мы рассмотрим лишь один тип экситонов - экситон в одномерной деформационной зоне.

При освещении полупроводника неравновесные носители быстро захватываются в одномерные потенциальные ямы вдоль дислокации благодаря дальнодействугацему характеру упругого поля и затем взаимодействуют с образованием одномерного экситона с энергией связи Е„_.

ОЕ

Энергия связи одномерного экситона, согласно модел", рассмотренной в работах СЛ26.Л27],есть:

2т е4 _ ,

где е - заряд электрона, е - диэлектрическая ггроницаемость полупроводника, гА и г„ - поперечный и продольный размер экситона.

Поперечный размер экситона определяется наибольшим из поперечных размеров волновой функции в одномерных зонах:

= 10 + 30 А

Характерные размеры"г = 10+30 А при т±= 0.1т и Е = 50+200 теУ. Продольный размер экситона определяется кулоновским взаимодействием электронов и дырок и может быть выражен через энергию связи дислокационного экситона:

г.. =■ " = 30 + 500 А

•» У —• •

/2В.Я

. II ПЕ

Степень одномерности дислокационного экситона есть:

зг

„ = ^ = /Щ^

Формулы для энергии свяри дислокационного экслтона применимы только при п >. 1; например, для Се г) = 10, Б1 п = 5, йпЗе г; = 2.

СЕЧЕНИЕ ЗАХВАТА НОСИТЕЛЕЙ НА ДИСЛОКАЦИЮ

Прежде чем переходить к анализу спектров дислокационного излучения, оценим сечение захвата носителей на дислокацию.

Сечение захвата носителей дислокацией определяется ее дадьнодействуюдим потенциалом, который представляет собой сумму деформационного и электрического потенциалов дислокации. В условиях достаточно сильного освещения 1 + 10 Вт/сма и низких температур 4 + 77 К, характерных для опытов по фотолюминесценции, заряд дислокации мал и сечение захвата Б обусловлено в основном деформационным полем.

Оценить сечение захвата в этом случае можно с помощью простых соображений, основанных на том, что носитель будет практически,захвачен дислокацией, если он окажется в связанном состоянии с энергией сеязи большей, чем тепловая энергия кТ. Для этого носителю необходимо оказаться в области вблизи дислокации, где ее потенциал Щг,р) < -кТ, и потерять свою кинетическую энергию.

Сечение Б в рассматриваемом подходе представляет собой произведение характерного поперечного сечения т± области й на вероятность потери носителем своей тепловой энергии 7/ = 1/7хг£, где 1 ~ г характерная длина траектории, проходимой носителем в области й, те время энергетической релаксации, а 7^= уЖГТпП -перпендикулярная оси дислокации составляющая тепловой скорости носителя. Тогда получим:

Б

(5)

В случае краевой дислокации:

5Ь 1-2(7 э1п$>

нь_

Проведенное выше рассмотрение применимо з том случае, если в процессе захвата носитель теряет энергию малыми порциями по сравнению с характерной энергией связи , т.е процесс захвата является каскадным. В рассматриваемом нами случае захвата .дислокацию это условие выполняется, так как характерная энергия фононов,испускаемых в процессе спуска по энергии, мала по сравнению с энергией связи носителей на дислокации. В условиях, характерных для опытов по фотолюминесценции , основной вклад в энергетическую релаксацию носителей с энергией - кТ вносят БА-фононы. В этом случае время энергетической релаксации есть ГЛ291:

т =

£ 2Угзашк/а(кТ)1>

(б)

где <1 - плотность кристалла. И выражение 'для сечения захвата носителей на дислокацию (5) принимает вид:

Б

ЗЪгп

2яг0л4(кТ):

(Г)

Оценки сечения захвата носителей на единицу длины дислокации дают величину Б л 1 мкм при Т = 4.2 К для случая германия.

ГЕРМАНИЙ

Наг удалось обнаружить дислокационный йкситон (ДЭ>

германии, исследуя низкотемпературную люминесценцию кристаллов с малой плотностью дислокаций N ~ 103см~2.

а

Ранее исследовались кристаллы с высокой плотностью

дислокаций К > 105см"2, и в этих условиях наблюдалась плохо и

разрешенная линия шириной 3+10 теУ, о природе, которой высказывалась различные предположения СЛ5,Л8,Л30].

Обнаруженное излучение представляет собой узкую линию с опершей 513 теУ и шириной 1 теУ, рис.7. Результаты исследований температурных зависимостей интенсивности линии, положения ее максимума и ширины линии [8-11], представлены на рис.8, 9, 10.

Р1| о I 01 е » е г 8 у (еУ)

0.52' 0.51 0.50

Рис.7. Линия дислокационного экситона в бе, Т = 4.2К

1 - п-ве, б-1и1эсм~э,

10Бсм"а

2 - п-йе, 4.101эсм"э, N = 2>104см~2

2.35 г.40 г.45 г.50

Т ( К )

Рис.8 Температурная зависимость положения максимумов линий излучения.

1- ДЭ, шкала справа, М = 5-101Эсм"э, ГГ» 10 см"а

2- СЭ с учетом ЬА-фонона, шкала слева, 1^=5-10 1эсм"э,

N =8-104см"а. б

Зависимость положения максимума л1шии ДЭ от температуры имгет такой же вид, как и аналогичная зависимость для свободного экситона (СЭ) , рис. 8. Положение максимума отслеживает температурный ход ширины запрещенной зоны при Т > 2пк и отклоняется от этого хода при низких темпер;гурах. Отклонение указывает на связывание носителей в экситоны, и по его величине можно оценить энергию связи дислокационного экситона Еое" 3 гг.еУ и свободного экситона ЕрЕ=» 4 теУ. Следование линии температурному ходу ширины запрещенной зоны при Т > 20 К.

свидетельствует о возможности описания одномерных дислокационных зон в рамках метода эффективной масса и является косвенным подтверждением деформационной природа этих зон.

Обнаружено температурное газение линии ДЭ с энергиями активации 2 meV в интервале температур 10 + 30 К и 80 meV при Т > 73 K^puo.iJ . Первая из этих величин соответствует энергии связи ДЭ, а вторая — определяет энергии Е , необходимую для выброса дырки из одномерной деформационной зоны в валентную зону. (Энергия связи дырок в деформационном поле дислокации меньше энергии связи электронов СЛ2П.) Принимая во внимание прямой характер излучатэльных переходов на дислокациях [Л201, можно оценить энергию связи электронов в поле дефорлационного потенциала дислокация Е = Е - ha - Е * 150 mev. Сдвиг температурной зависимости интенсивности люминесценции свободного экситона относительно соответствующей зависимости для дислокационного экситона в сторону низких температур обусловлен эффективно меньшей концентрацией носителей в трехмерной зоне по сравнению с одномерной.

Ширина лиши дислокационной люминесценции насыщается с ростом температуры,, рис.10. Впервые на этот факт было обращено внимание в работе [Л53, в дальнейшем подобное поведение дислокационных линий излучения было обнаружено в кристаллах Si и ZnSe [14,23,Л31]. Анализ этого явления будет дан ниже.

ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ЙНТЕНСИЁНОСТИ ЛИНИИ ДИСЛОКАЦИОННОГО ЭКСИТОНА (ДЭ)

При анализе, температурных зависимостей интенсивности люминесценции необходимо учитывать,что , поскольку интенсивность дислокационного излучения определяется концентрацией ДЭ, то в зависимости от соотношения времени релаксации носителей по енергни тс и времени жизни г дислокационных экситонов возможны два случая.

1. Термодинамическое равновесие, t < т. В этом случае ДЭ находятся в термодинамическом равновесии со свободными

ю'

1 О О / Т С К"1 ) 5 10 15 20

2 всУ

О.Б 1.0 1.3

1 О О / Г ( Г1 )

10'

,-2

2.0

Рис.9. Интенсивность линий излучения в зависимости от обратной температуры.

1 - дислокационный экситон • 2 - свободный экситон . 1Д-носителями я их концентрация определяется формулой [141:

п = Я0( 1 + N/1^- /Т+2М7М^) }

(8)

где п - концентрация ДЭ, Н0» О^/гс^Ь, N = Нв= концентрация электронов и дырок, 04, 0а, <3Э- статистические суммы одномерных экситонов, электронов и дырок, Ь - длина дислокаций..

Рассмотрим предельные случая малых и больших накачек. Малые накачки. (N/11« 1) В этом случае формула упрощается и

Рис.10. Зависимости ширины линий излучения на полувысоте от температуры.

1 - дислокационный экситон •

2 - свободный эксктон ,

О 50 100 150

Т (К )

концентрация экситонов дается выражением:

n = A exp(EDB/M) ,

которое moxhó использовать для определения энергии связи ДЭ. В

формуле

N3gex / д ' А = (g gj / 2Eftm"mhkT

en вп

существенно,что величина А зависит от интенсивности накачки. Большие накачки. (N/N > 1) В этом случае концентрация экситонов в соответствии с формулой (8) не зависит от Т и равна:

n = N - / 2Шч'о « N,

Из опыта следует, что случай термодинамического равновесия реализуется, например, в ZnSe [14].

2. Отсутствие термодинамического равновесия, т » т. В этом

случае носители не успевают термолизоваться за время жизни и это приводит к горячей люминесценции, для описания которой необходимо использовать систему кинетических уравнений. Такая ситуация наблюдается в Се при больших уровнях возбуждения [8].

КИНЕТИКА РЕКОМБИНАЦИИ НОСИТЕЛЕЙ ТОКА ЧЕРЕЗ ДИСЛОКАЦИИ В Ое

Интенсивность дислокационной люминесценции должна быть пропорциональна квадрату неравновесной концентрации носителей заряда п в одномерных зонах. В общем случае выражение для вероятности рекомбинации можно записать как:

К = а4П + «2Па+ «эпэ.....

При уровнях возбуждения С, используемых в наших экспериментах, член «ап2 дает основной вклад в рекомбинацию. Константа квадратичной рекомбинации «а состоит из двух членов, аа+ "а"' К0Т0Рые соответствуют излучательным и безизлучательным каналам рекомбинации, соответственно. Мы полагаем,что безызлучательная квадратичная рекомбинация идет через глубокие центры, расположенные в ядре дислокации. Константа излучательной рекомбинации в одномерной зоне была оценена Ю.Т.Ребане как 10 см/с. Для кристаллов с высокой плотностью дислокаций Н > 10Е см"2 , носители главным образом рексмбинируют через дислокации. Зная из эксперимента [Л5] квантовую эффективность для таких кристаллов q « 10"®, мы получаем оценку для <х"/ч т 106см/с. Плотность носителей в одномерных зонах при наших уровнях возбуждения, может, быть оценена как п= 10э- 10Есм"1. Это дает для времен жизни носителей в одномерных зонах г0= 1/«ап = 10"'+ 10"11с. Поскольку потеря энергии носителями при их захвате в одномерные зоны идет ' путем эмиссии акустических фононов, время релаксации по энергии можно оценить-.как х£= 10"'°с.

Таким образом, щи низких уровнях возбуждения т0> г и

носители рекомбинируют, находясь в термодинамическом равновесии. При высоких уровнях возбуждения т0< г£ и создаются условия для наблюдения горячей люминесценции. Этот механизм ведет, к насыщению линии дислокационной люминесценции при уровнях возбуждения, когда т0< т£- Действительно, на опыте мы наблюдали, что одновременно с насыщением линии ад = 513теУ появлялось фоновое излучение, которое мы интерпретируем как горячую люминесценцию, рис.11.

Р Ь о I о п епе^у (еу) 0.62 0.58 . 0.54 0.50

Рис.11а. Спектры фотолюминесценции кристаллов Се с ростовыми дислокациями Нй= 2-104 см"а при Т =4.?. К при различных уровнях возбуждения.

Photon energy (eV) 0.60 ' 0.58 0.52 0.48

Wavelength (jim)

Рис.116. Спектры фотолюминесценции кристаллов Ge с ростовыми дислокациями N = 2-104 см"2 при Т =77 К при различных уровнях

а

возбуждения.

Для количественного описания зависимостей интенсивности дислокационного излучения от температуры, концентрации дислокаций и накачки предложена следующая система кинетических уравнений, которая описывает захват носителей на дислокации, их энергетическую релаксацию, связывание в одномерный экситон и рекомбинацию [83:

dN/dt = G - NDvN - Na.vN, + fiN (n + n ),

d 11 ant.

dn /dt = NDY - a.nin + n») ~ «,nh_

h 2 h n t 1 h fc £

(9)

<4'4 = vv «2VV V'.- «iV K- «V

dnDE/dt = pnt- nDE/rDE-VDE)

где N - концентрация носителей в объемной зоне,

nh,nt - . концентрация горячих и термализованных одномерных носителей, соответственно, пЦЕ - концентрация одномерных экситонов, N - плотность дислокаций,

a

Nj - концентрация центров рекомбинации в объеме,

г£ - время энергетической релаксации,

zDE - время жизни экситона,

1 - вероятность теплового развала экситона,

б - вероятность теплового выброса носителя с дислокации

в объем кристалла, р - коэффициент связывания в экситон, а,,с(2 - коэффициенты .линейной и квадратичной рекомбинации в 1 1Д-зонах,

Б - поперечник захвата носителей дислокацией, . <г - эффективное сечение рекомбинации через примесные центры,

v. - средняя скорость носителей в объеме кристалла.

Численные значения параметров в (9) рассчитаны теоретически или оценены на основе экспериментальных данных. Эти значения есть:

Л(= 1013см"3, Б(см) = 10"3/Т2(К), «,= 2-10а с"1, а3= Ю6см/с, е = ?• 106 см/с, X =ю~10 с, т = 10"9 с,

С D Е

5 =-■ (ZVZDyNg/N^-expf- ElvAT] = pH^m'/jO^'-expf- EdeAT) ,

(ш*кТ/2№)1/2, Нэ= [т*кТ/2№],

(п*= О.ОТто, га*= 0.3то - средние массы носителей в 1Д-зоне и объемных зонах, ц = 0.03 то, Есе= 3 теУ, Е = 80 теУ.

Для того, чтобы объяснить возрастание интенсивности дислокационного излучения в температурном интервале 50 - 80 К, рис. 13, 14, предлагается следующая модель рекомбинации через глубокие центры.

Нейтральный рекомбинзционный центр имеет некоторое сечение захвата для одного типа носителей. Тогда захват второго носителя будет происходить в условиях, когда на центре имеется' первый носитель и центр заряжен. В этих условиях захват второго носителя идет через мелкое кулоновское связанное состояние с сечением захвата характерным для мелкого центра и энергией ионизации Е^ 10 теУ.

В этом случае мы имеем следующее выражение для а,:

о.

«V --1-—-г _ , ,1 (Ю)

1 +

где а, аа- сечения захвата электронов и дырок на рекомбинационный центр, % - время безызлучательной рекомбинации носителей, связанных на глубокой примеси. Параметры в уравнении (10) равны: с = 3-Ю"14 см"2, <7,(см"2) = 10"®/Тэ(К), Е,= 10 теУ,

1 -2 I

Т[= 2-10 7с.

Из рис. 12, 13, 14 видно хорошее согласие экспериментальных зависимостей с теоретическими кривыми, рассчитанными с помощью уравнений (9) и (10).

КРЕМНИИ

О возможной интерпретации линий низкотемпературной дислокационной люминесценции в Б!, как экситонной люминесценции, впервые указывалось в работах Т.В.Кленовой и М.И.Молоцкого 1Л14). Основная проблема в объяснении природы линий

Рис.12. Зависимость интенсивности . дислокационного излучения от уровня возбуждения при различных плотностях дислокаций, о - эксперимент, _ - теория.

Рис.13. Зависимость интенсивности дислокационного излучения от обратной температуры для различных уровней возбуждения. □ - эксперимент, теория.

4.2 К

»„ - 1»103сп"

10э

Рис. 14 Зависимость интенсивности дислокационного излучения от обратной температуры при

различных плотностях дислокаций о - эксперимент _ - теория.

дислокационного излучения заключалась в малой энергии активации, которая определялась по температурному гашению линий. Согласно известным теоретическим оценкам [Л26Д2Т], энергия связи экситона на дислокации должна быть, как минимум, в 4 раза больше энергии свободного экситона, т.е. для это 50 теУ. На опыте зхе наблюдается - 5 теУ для линии Д4 [Л323, 2 теУ для линии Д6 [23].

Мы провели исследование линии Дб. Было найдено, что линия Дб состоит из двух линий Дб' и Дб", разделенных на 2 шеУ [23]. Детальное изучение привело нас к заключению, что линия с большой энергией Дб" представляет собой дислокационный экситон, связанный с 90°-частичной дислокацией, а линия Дб* -' слабо связанный комплекс дислокационного экситона и одномерного дислокационного электрона на той :;:е дислокации, рис.15. Наблюдаемое расщепление 2 теУ соответствует энергии связи дислокационного экситона и электрона. .Как можно видеть из рис.16, в температурном диапазоне 5 + 15 К, как и следовало ожидать, интенсивность линии Дб' уменьшается с энергией активации близкой к 2теУ, тогда как интенсивность линии Дб1' растет. В области температур Т >50 К наблюдается энергия активации 50 гоеу, которую мы определяем как энерпяо связи дислокационного экситона.

м

т Jf^ •

г —— —;--

0.00 0.05 O.iO 0.!5 0 20 0.25 0.30

Temperature (1/K)

Рис. 16. Температурная зависимость интенсивностей линий Дб, Дб* и Дб" ' .

• - линия Дб, уровень возбуждения 100 mW/см;

д - линия Дб*. ha « 1008 meV, уровень возбуждения t mW/см3;

® - линия Дб", л« = 1010 meV, уровень возбуждения 1 mW/см®

Рис. 17. Зависимость формы линии Дб от уровня возбуждения. Т = 1.8 К.

a) Р = 1 mW/см3,

b) Р = 0.5 W/см2,

c) Р = 2 71/си2.

0.995 1.000 1.005 1.010 1.015 1.020 Photon energy (eV)

Из рис.17 видно, как при обычных уровнях возбуждения доминирует линия дислокационного экситона, а дислокационный комплекс с участием электрона можно наблюдать только при • очень низких уровнях возбуждения в кристаллах n-типа. Отметим, что в кристаллах р-типа возможно образование комплекса дислокационный экситон-дырка.

Энергия связи комплекса мо&ет быть оценена по формуле, полученной Ю.Т.Ребане в приближении потенциала нулевого радиуса ГЛ331:

где ца= 0.13 ш0 - приведенная масса комплекса, р = 0.1 т0 и Еое= 50 шеУ - приведенная масса и энергия связи дислокационного экситона. В согласии с экспериментальными данными одета дает Е = 2 гаеУ.

О

ТШПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ШИРИНЫ ЛИНИИ Дб И ЕЕ ФОРМА Экспериментальные данные представлены на рис. 18 и 19.

Temperature (К)

Рис. 18. Температурная зависимость ширины линии Дб Уровень возбуждения Р = 100 тИ/сма . 1 - эксперимент, 2 - теория.

Energy (ev)

Рис. 19.Форма линии Дб при Т-50К. Уровень возбуждения Р=100 rnW/см?

Характерной особенностью температурной зависимости ширины линии является ее быстрое ушрение в районе температур 20 + 50 К и насыщение при Т > 60 К. Такое поведение может быть объяснено ударным уширением линии из-за столкновений зкситонов с электронага в одномерных зонах, а форма линии должна описываться лоренцсвской кривой:

I(fta) ---Ц-^ (11)

(hu - h(jo)2 +■ (Г/2) '

где Г = h/r - ширина линии на полувысоте, равная Г = Г + Г2 , Га= 4 meV - неоднородное уширение лишш, иг- хара: ерное время рассеяния дислокационного экситона. Это время можно оценить по известной формуле:

т-1= n-<v(E)-ТС(Е)>,

где п, V = Е - концентрация и тепловая скорость электронов, соответственно, Я(Е) - вероятность рассеяния.

Предполагая, что концентрация электронов в одномерных зонах контролируется мелкими примесями и глубиной одномерных зон, можно получить следующее выражение для Г [23]:

v _ 1 /кт"

ri - 3 / БГ

т. е4

Е, - § кТ I (12)

ld

Зв = ¿§¡1 =18 Е" = (г} ИМ ~ °-5

Несмотря на использование очень грубого приближения, кривая, рассчитанная по этой формуле, качественно верно передает температурный ход ширины линии, рис.18, а форма линии при Т = 50К хорошо описывается кривой Лоренца, рис.19.

5. ЭЛЕКТРО-ДШОЛЬНЫИ СПИНОВЫЙ РЕЗОНАНС ЭЛЕКТРОНОВ НА 60°-ДИСЛ0КАЦИЯХ В Се

Электро-дипольный сшшовый резонанс на электронах дислокаций в был открыт В.В.Кведером и др. Ш7]. Суть

явления состоит в следующем. При движении электрона вдоль оси дислокации он испытывает действие кристаллического поля Р, перпендикулярного оси дислокации л, поскольку потенциал ядра дислокации не имеет центра инверсии. При наличии сшн-орбитального взаимодействия, из-за релятивистских эффектов движение электрона вдоль & со скоростью v порождает в системе координат электрона магнитное поле h = -tv-FI/ec, непосредственно воздействующее на электронный спин. Во внешнем поле Е(и), под действием компоненты Е(и) вдоль &, скорость у приобретает высокочастотную компоненту v(u), что приводит к резонансным переходам между зеемановокими подуровнями. Этот эффект является одним из представителей целого семейства явлений комбинированного резонанса, предсказанных Э.И.Рашба [Л34].

В кристаллах Ge, содеркащих ростовые дислокации, впервые наблюдали зеемаковские переходы E.J.Pakulis and C.D.Jeffrles СЛ25 1. Авторы приписали -наблюдаемый эффект изменению электрической проводимости образца из-за спин-зависимого рассеяния носителей на оборванных связях дислокации.

Б нашей совместной работе с немецкими коллегами [18] мы, исследуя пластически деформированные кристаллы Ge, смогли показать, что наблюдаемые линии обусловлены электро-дипольным спиновым резонансом электронов одной из долин зоны проводимости, имеющей наименьшую энергию в упругом поле дислокации, рис.20, 21-

Были также обнаружены две новые линии ЭДСР Т1 и Т2 с орторомбической и тригональной симметрией, табл.3.

Из рис. 20 однозначно следует, что наблюдаемые PJ линии обусловлены ЭДСР, так как сигнал максимален в пучности электрического поля.

Из спектральной зависимости интенсивности сигнала ЭДСР, рис. 21, можно оценить энергетическое положение дислокационных зон. Сигнал увеличивается по амплитуде, начиная с ьц > 500 meV, что соответствует переходам электронов между дислокационными зонами. Напомним, что именно в этом интервале энергий наблюдается линия дислокационного излучения. Вторая ступенька

Таблица 3 Найденные g-фактора

PJ линии g = 0.74 ± 0.01 (4° от <111>) g = 1.83 ± 0.01 g = 1.90 ± 0.01

Т1 g = 1.52 ± 0.01 (4° от <011>) g = 1.69 ± 0.01 (4° от <100>) g = 1.95 ± 0.01 (3° от <011>)

Т2 g = 1.26 ± 0.01 (4° от <111>) g = 1.94 ± 0.02 J

5

4Рис.20. Зависимость сигнала

?ЭДСР от положения образца в

I зта 010 резонаторе.

I(о) - PJ линия,

1 2(о) - ЭПР Si:P л1шия.

с

1

О

4.75 5.00 5.25 5.50

sample posilion fem)----

при hu = 600 meV, возможно, обусловлена переходами электронов из валентной зоны в дислокационную зону, отщепленную от зоны проводимости. В этом предположении энергия связи электрона в деформационном поле дислокации оценивается в 120 - 150 meV, что хорошо коррелирует с данными фотолюминесценции.

Рис. 21. Зависимость амплитуды РЯ линии ЭДСР от энергии квантов подсветки. £ Т = 9 К. |

и С

" 0 02 0.4 0.6 0.8 1.0

0 СИММЕТРИИ ДИСЛОКАЦИОННЫХ СОСТОЯНИИ

Поскольку потенциал, действуиций на носителя со стороны деформационного поля дислокации, полностью несимметричен (соответствующая груша симметрии содержит лишь единичный элемент), то связанные состояния носителей на дислокации не вырождены (при учете спина двукратно вырождены).

При внешних воздействиях, нарушающих симметрию кристалла, кратность расщепления линий люминесценции или ЭДСР должна определяться числом различных возможных ориентаций дислокации относительно кристаллической решетки. Ориентация дислокации данного типа однозначно задается направлением ее оси & и вектором Бюргерса Ь. .

Перебирая все возможные для данного типа дислокаций комбинации -I и Ъ, легко показать, что в Се и существуют 24 различные ориентации для 60ч-дислокаций, 12 различных ориентаций для дислокаций Франка и столько же для винтовых дислокаций, а также 6 различных ориентаций для дислокаций Ломера' - Коттрелла. Поэтому на соответствующее число компонент должны, расщепляться линии люминесценции и ЭДСР при произвольных внешних возмущениях.

Действительно, в работе при ориентации магнитного

поля в несимметричном направлении наблюдались 24 линии ЭДСР, связанные с ростовыми 60°-дислокациями. Это подтверждает

правильность предложенной схемы расщеплений.

Следует заметить, что использование пластически деформированных кристаллов для исследования симметрии дислокационных состояний может приводить к неверным заключениям. Обычно iif.ii одноосной деформации (например, вдоль [213]) возбуждается одна или несколько плоскостей скольжения и, соответственно, не имеется полного набора ориентация дислокаций, отражающих истинную симметрии исследуемого электронного перехода.

ВЛИЯ1Ш »МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА ДИСЛОКАЦИОННУЮ ЛКШНЕСЩЩИК)

Задача исследования состояла в поисках зеемановского расщепления, диамагнитного сдвига и влияния магнитного поля на интенсивность дислокационного излучения. Работы в этом направлении нам неизвестны.

Исследовалось влияние магнитного поля на люминесценцию:

- 60°- дислокаций, линия Д4 и ее фононная реплика ДЗ;

- 90°- дислокаций, линия Д1;

- дислокаций Франка, линия Д2;

- стержнеобразных дефектов, линия с лы = 903 теУ. ■

Обнаружен эффект гашения дислокационной люминесценции в магнитном поле, при этом магнитное поле не влияло на интенсивность линий обычных связанных экситонов, рис. 22 а, Ь.

Гашение люминесценции начинается с очень малых магнитных полей « 0.02 Т. Предлагаемое объяснение состоит в следующем. В магнитном поле происходит подавление подвижности носителей поперек магнитного поля и, соответственно, уменьшается поток- их на дислокацию. Этот эффект будет иметь место при условии, если время жизни носителей в кристалле контролируется глубоки?,я центрами, не связанными с дислокациями, т.е. г4< хй-

Интенсивность дислокационной люминесценции в умеренных магнитных полях можно выразить следующей формулой:

Рис. 22. Зависимость интенсивности дислокационной люминесценции с энергией квантов г»и =» 903 гоеу от магнитного поля, Т = 1.8 К.

где т0. td~ времена жизни носителей в объеме и на дислокации,'

N - плотность дислокаций!, D -сечение захвата d

носителей на единицу длины дислокации, и , % - циклотронная

о р

частота и время релаксации импульса носителей тока.

Эффект гашения начинает проявляться при таком магнитном поле, когда ларморовский радиус носителей сравним с сечением захвата носителей на дислокацию D. При Т = 1.8 К и магнитном поле 0.01? ларморовский радиус - 3 мкм и оценки сечения захвата по формуле D = 3• |Ь|/2кТ. также дают - 3 мкм, если принять 3 = 10 эВ, кТ = 2К, 1Ъ| = 3 к.

Таким образом, эффект гашения позволяет измерять сечение захвата носителей на дислокацию.

В сильных магнитных полях происходит подавление продольного движения носителей, и это также ведет к уменьшению потока носителей на дислокации. Интенсивность люминесценции меняется с магнитным полем при этом следующим образом [22]:

1 - W/V 1/0 '

где Хн~ магнитная длина. При исследовании люминесценции в магнитных полях до 10 Т нам не удалось наблюдать расщепления дислокационных линий и диамагнитного сдвига с точностью 0.25 meV. Это означает, что, как начальные, так и конечные состояния, вовлеченные в излучательные переходы, имеют спин s = 0 или соответствующий g - фактор меньше 0.5. Отсутствие диамагнитного сдвига, дЕ < 0.25 mev, позволяет нам установить нижний предел на оценку энергии связи электронов и дырок, принимающих участие в переходе [ЛЗбЗ:

(ьи )а

V -BSE- (14)

Так как ьа = 10 шеУ для при В = ЮТ, мы получим

О

Еь> 5 шеУ. Следовательно, мы можем отбросить модели дислокационной люминесценции, которые включают переходы между очень мелкими уровняют и глубокими состоянии«!. Такие модели

предлагались для объяснения малой энергии активации дислокационной люминесценции при низких температурах [.¡1323. По тем же причинам не состоятельны модели,включающие переходы между объемными зонами и уровнями протяженных дефектов.

Таким образом, результаты исследований дислокационной люминесценции в магнитном поле также поддерживают предложенный механизм рекомбинации носителей ка дислокациях.

6. ГРАНИЦУ ЗЕРЕН В БИКРКСТАЛЛАХ йе И ДИСЛОКАЦИИ В ПОЛИКРИСТАЛЛАХ Б1

Четная электропроводность,границ бикристаллов германия.

Изучение электрических свойств границ раздела бикристаллов германия ведется давно [ЛЭТ.Л38]. Показано, что при низкой температуре Т < 10 К при углах "наклона е > 8° носители заряда вблизи границы образуют двумерный газ дырок. Бикристалл не обладает центром инверсии. Как видно из рис.23, граница обладает единственным элементом симметрии - плоскостью отражения, перпендикулярной осям краевых дислокаций. Соответственно, феноменологическое выражение для тока с точностью до квадратичных по полю Е членов в этом случае имеет вид:

3 = о Е + о Еа+ О Е2

X XX X XXX х хуу у ,

3=аЕ+2о ЕЕ

У У1 У уху * У

(15)

Таким образом, появление поперечного, четного по полю тока в рассматриваемом случае возможно в геометрии Е || У, когда этот ток направлен вдоль X, в противоположной геометрии Е Ц X, четный по полю ток отсутствует.

В том случае, когда,помимо угла наклона в (чистая граница 'наклона) имеются небольшие развороты ' р - частей кристалла относительно двух других осей (смешанная граница - тлеются элементы кручения одного зерна относительно другого), структура вообще не имеет элементов симметрии и квадратичная, поперечная

компонента тока должна возникать и при Е | У, и при Е |! X.

Квадратичный по электрическому полю Е ток включает баллистический и сдвиговый вклады.

Баллистический вклад связан с асимметрией квадратичной по полю составляющей функции распределения, которая возникает за счет двухфононных процессов или двукратного рассеяния свободных носителей на статических дефектах.

Сдвиговый вклад связан со смещением носителей в реал'чом пространстве- при квантовых переходах в кристаллах без центра инверсии.

Можно ожидать, что из-за сложной валентно** зоны ве сдвиговый и баллистический вклады сравнимы по величине. .Теория наблюдаемого нами явления четной электропроводности была развита Е.Л.Ивченко и Г.Е.Пикусом. Выражение для квадратичного по полю тока имеет вид СЗ]:

Здесь омический ток, анизотропией которого -пренебрегаем;

е - энергия Ферми; £ - средняя энергия, передаваемая фононам, причем ё = кТ, если рз < кТ, и е = рз, если рз >кТ. Константы аСсП и а(ао) должны быть по порядку величины близки к постоянной решетки ап.

Эксперименты были выполнены на бикристаллах п-ве,^=30 Ом-см, с симметричной границей наклона, с осью наклона [100] и углом наклона зерен е = 16°. Медианная плоскость границы (110).

Результаты измерений приведены на рис. 23. Из рисунка видно, что величина отношения токов в поле Е

= 1 В/см составила:

(16)

ОьПкВ 10050-

¡¡СШ—т г~т

0.2 0,4 Ц6 0,8 и„,В

Рис. 23. Зависимость поперечной разности потенциалов и от напряжения и„ , приложенного вдоль (1) и поперек (2) дислокаций в границе бикристалла.Т = 4.2 К. Расстояние между электродами •¿,1= 6 мм, Л =1.5 мм.

где расстояние мезду контактами, к которым прикладывалось

тянущее поле ия. расстояние между поперечными зондами, с» и

<г±- удельные проводимости вдоль и поперек дислокаций. Отметим,

что при углах наклона е >10°, а„= с± СЛ381. В соответствии с

формулой (16) указанному значению З'2^'11 при е = кТ

соответствует а'а)= 6-10"а см, что близко к значению

а = 5-10"е см. о

На рисунке видно, что четная электропроводность наблюдается только при пропускании тока вдоль осей дислокаций бикристалла. Однако, на ряде других образцов эффект наблюдался к при пропускании тока поперек осей дислокаций. Это показывает, что в таких бикристаллах граница не является чистой границей наклона и имеются элементы кручения одного зерна относительно другого. Таким образом, измерение квадратичного по полю тока позволяет судить о симметрии границы раздела бикристалла.

О ВЛИЯНИИ ДИСЛОКАЦИЯ И ГРАНИЦ ЗЕРЕН НА ЭФФЕКТИВНОСТЬ ЕОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ КРЕМНИЕВЫХ СОЛНЕЧНЫХ ЭЛЕМЕНТОВ

Поликристаллический, крупноблочный кремний широко используется для изготовления дешевых солнечных элементов. Отечественная промышленность использует для этих целей профилированный поликристаллический кремний, получаемый способом Степанова. Структура и свойства профилированного кремния хорошо изучены [Л39.Л401. Эффективность солнечных элементов, изготовленных из этого материала,определяется рекомбинационными процессами на структурных дефектах. Обычно предполагалось, что границы зерен являются основным нежелательным ■ дефектом в поликристаллическом кремнии.Однако наши исследования показали [71, что основная проблема качества профилированного кремния -высокая плотность дислокаций в некоторых зернах.

Нами исследовалась связь фототока р-п-перехода на лентах из такого материала с характерными структурными дефектами: дислокациями, границами зерен, двойниками и остаточными напряжениями. Использовались методы рентгеновской топографии, ТЕМ, фотоупругости, 1В1С и селективное травление.

На рис. 24 видна четкая связь "провалов" в фототоке с плотностью дислокаций внутри зерен. Исследуя дифракционный контраст дислокаций при электронно-микроскопическом исследовании, удалось определить тип наиболее часто встречающихся дислокаций. Ими оказались дислокации Ломера-Коттрелла с вектором Бюргерса 1/2 [110]. Высокая рекомбинационная активность этих дислокаций не удивительна, так как, обладая максимальным вектором Бюргерса, они в наибольшей степени должны быть декорированы примесями [Л2]. Однако проблема взаимодействия дислокаций с примесями крайне сложна, и она несомненно будет предметом будущих исследовний.

одномерных зон, отщепленных полем деформации от краев объемных зон полупроводника.

3. Экспериментально и теоретически исследована кинетика рекомбинации носителей тока в кристаллах, содержащих дислокации (на примере Се). Обнаружена горячая дислокационная люминесценция при высоких уровнях возбуждения. Оценены основные кинетические параметры: времена жизни, сечения захвата и др.

4. Обнаружены слабосвязанные состояния электронов и дыро*' на дислокациях, которые можно рассматривать как дислокационные экситоны. Оценены энергия связи экситонов на 90° -дислокации в Si, равная 50 теУ,и энергия связи экситонного комплекса: экситон + электрон, равная 2 гсеУ. Дан анализ формы линии и ее температурной зависимости.

5. Впервые наблюдался электро-дипольный спиновый резонанс (ЭДСР) на электронах 60°-дислокэций в изотопно-обогащенном Се. Проведен анализ симметрии линий ЭДСР и люминесценции, связанных с дислокациями в кристаллах Ge и Si.

6. Обнаружен эффект гашения дислокационной люминесценции в Si в магнитном поле. Показано, что это явление может быть использовано для измерения сечения захвата носителей н. дислокации.

7. Обнаружен эффект четной электропроводности границ зерен с плоскостью (110) в n-Ge и углами наклона в>8°. Явление может быть использовано для определения качества и симметрии электропроводящих границ зерен в' полупроводниках.

8. Показано, что высокая плотность дислокаций в профилированном поликристаллическом кремнии является одной из основных причин низкой эффективности солнечных батарей, изготовленных на основе этого кремния. Получен критерий оценки качества поликристаллического кремния для изготовления солнечных элементов по плотности дислокаций.

Автор выражает глубокую признательность коллегам, совместно с которыми выполнен ряд экспериментов: Ю.С.Леликову, С.А.Хореву, Н.И.Бочкаревой, А.В.Клочкову, Д.В.Тархину, И.Л.Шульгиной, А.А.Ситниковой, С.С.Рувимову, Х.Александеру (Н.Alexander),

Э.Лайтауэрсу (Е.С.ЩЗгготсш-п,.

Автор признателен В.И.Перелю, Е.Л.Ивченко, Г.Е.Пикусу, М.И.Дьяконову, Ю.А.Осшьяну, В.Я.Кравченко, В.В.Кведеру, Э.А.Штейнману, С.А.Шевченко, В.Б.Шикину, Э. И. Багрицкой,

A.А.Патрину, В.И.Белявскому, М.И.Полоцкому, Л.М.Сорокину,

B.Л.Инденбому и |А. 11.орлозу| за ценные дискуссии в ходе выполнения данной работы.

Автор особо признателен Ю.Т.Ребане за плодотворную поддержку работы в теоретической части, а также В.М.Тучкевичу и К.И.Алферову за поддержку работ по полукристаллическим солнечным элементам.

Основные результаты работы доложены на международных конференциях "Свойства и структура дислокаций в полупроводниках": Москва, 1986; Оксфорд, 1989; Хольцау (ФРГ), 1992; " Поликристаллические полупроводники - 90", Швабиш-Холл, 1990 (приглашенные доклады); "Дефекты в полупроводниках", Бетлхэм, (США) 1991; а также на Всесоюзных конференциях по физике полупроводников, Минск, 1985; ' Кишинев, 1989; Федоровской научной сессии, Ленинград, 1987; научных семинарах ФТИ им.А.Ф.Иоффе РАН, Физическом институте им.П.Н.Лебедева РАН, ИФТТ РАН, Государственном институте редких металлов (Гиредмете), Геттингенском, Кельнском, Бристольском и Манчестерском 'университетах .

БИБЛИОГРАФИЯ I. Публикации по теме диссертации .

1. А.В.Клочков, Ю.Г.Шретер. Система сбора и обработки данных для физического эксперимента// Приборы и техника эксперимента, 1, 27 (1988).

2. Ю.П.Бзкутин, Ю.С.Леликов, М.Д.Любалин, С.А.Хорев, Ю.Г.Шретер. Четная электропроводность бикристаллических границ германия// Тезисы докладов X Всесоюзной конференции

но физике яолупроБодаиков, Минск, часть I, 1985, стр.129.

3. Е.Л.Ивчояко, Г.Е.Пикус, С.А.Хорев, Ю.Г.Шретер. Четная электропроводность и симметрия границ бикристаллоз германия// Сборник докладов V Мездкародной конференции "Свойства и структур« дислокаций в полупроводника'", Москва, 1986. Издательство ИФТТ, Черноголовка 1989. стр. 105-103.

4. Н.И.Бочкарева, Ю.С.Леликов. М.Д.ЛЮЗапмн, ».Г.Шрэтер.

Нестационарная спектроскопия дислокационных уровней границ зерен бикристаллоз германия// Сборник докладов V Международной конференции • "Свойства и структура дислокаций в полупроводниках", Москва, 1986. Издательство ШГТ. Черноголовка, 1939. стр. 40-45.

5. Н.И.Бочкарева, Ю.С.Леликов, М.Д.Любалин, Ю.Г.Шретер. Нестационарная ппежгрсскосин даслэздшюшпсс гушзазй. бикркстаддкческих границ германия//ФТП, 20, К8, 13S6-1403 (1986).

6. В.И.НеляЕСККй, А.Н.Орлов, Ю.Г.Шретер. Атомная, структура и электронный спектр границ наклона (110) Сикристаллов германия// Известил AII СССР, 51. N4, стр.774-779 (1987).

7. М.Д.Вера, М.Б.Закс, 3.В.Касаткин, М.Д.Любялин; Д.ЕЛ'архин, Ю.Г.Шретер, И.Л.Шульгина// 0 строении и фотоэлектрических сзойстЕах полккристгллического профилированного крэмния, полученного методом Степанова. Известия АН СССР, 52, М10, стр.1959-1955 (1988).

8. Ю.С.Леликов. Ю.Т.Ребане, Ю.Г.Шретер. Одномерный дислокационный экситон в кристаллах германия// Тезисы докладов- XI 'Всесоюзной конференции, по физике полупроводников, Кишинев, 1983, стр. 95.

9. Yu.LeliK.ov, Yu.Eebane, Yu.Shreler. Optical properties oi dislocations in Ge crystals// Inst.Phys.Conf.Ser.No. 104, pp.119-129 (1989).

10. Ю.С.Леликов, Ю.Т.Ребане, Ю.Г.Шретер. О природе серий в спектрах" фотолшинесценции кристаллов крег:"ия и германия с неравновесными дислокациями// Тезисы докладов XIV Всесоюзной конференции по теории полупроводников. Донецк, 1S89, стр.27.

11. Ю.С.Леликов, Ю.Т.РеОане, Ю.Г.Шретер. Одномерный дислокационный экситон в кристаллах германия// ФТТ, 32, N9,' 2778-2781 (1990).

12. Ю.С.Леликов, Ю.Т.Ребане, Ю.Г.Шретер. Расщепление линий дислокационного экситона в кристаллах с неравновесными дислокациями// ФТТ, 32, N9, 2774-2777 (1990).

13. Y.Rebane, Y.Sirreter. Dislocation-related excitons in semiconductors // Springer Proceedings in Physics Vol. 54. Polycrystalline Semiconductors II, Ed. J.H.Werner, H.P.Strunk. Springer-Verlag Berlin, Heidelberg. 1991,

.pp.23-39.

14. J.(7.Steeds, J.L.Batstone, Y.T.Rebane, Y.G.Shreter. Dislocation luminescence in Zinc Selenide// Springer Proceedings in Physics Vol. 54. Polycrystalllne Semiconductors II, Ed. J.H.Werner, H.P.Strunk. Springer-Verlag Berlin, Heidelberg. 1991, pp.28-3S.

15. Y.Lelikov, Y.Rebane, S.Ruvlmov, D.Tarhin, A.Sitnikova, Y.Shreter. Photoiuminescence and electronic, structure of dislocations in Si crystals// Material Science Forum, Vol.83-87, pp.1321-1326 (19y2).

O.Alexandrov. Dislocation-relate! excitons In Si// Semicond. Sci-Tech. 1993.

II. Цитированная литература

Л1. Т.I'igielski, Solid State Electron. 21, 1403 (1978).

Л2. S.Bugiel, M.Kittier, A.Borohardt, H.Richter. Phys.Stat,Sol. (a) 84, 143 (1984).

ЛЗ. B.O.liolbesen, W.Bergoltz, P.Gelsdori, H.Wendt, G.Zoth. Inst.Phys.Conf. Ser.No. 104, p. 421 (1989).

Л4. M.TaJima, H.Takeno, T.Abe.-Material Sei.Forum, 83-87, 1327 (1992).

Л5. А,А.Гиппиус. Труди ФИАН, т.37, стр. 3-40 (1966).

Л6. К.А.Дроздов, А.А.Батрин, В.Д.Ткачев. Письма в ЖЭТФ, 23, 651 (1976).'

Л7. Д.И.Кс-любякин, Ю.А.Осипьян, С.А.Шевченко, Э.А.Штейнман. ФТТ, 26, 677 (1984).

Л8. А.И.Кожобякин, Ю.А.Осипьян, С.А.Шевченко. ЮТФ, 93, 248 (1987)

Л9. M.Suezawa,. K.Surnino. ?hys.Stat.Sol. (a) 78, 639 (1983).

ЛЮ . R.Sauer, J.Weber, J.Stolts, E.Weber, R.Küsters, H.Alezander. Appl.Phys. A. 36, 1-13 (19S5). .

Л11. Н.А.Дроздов, А.А.Патрин, В.Д.Ткачев. Phys.Stat.Sol. G4 (a), K63 (1981).

Л12. Ю.А.Осипьяя, А.М.Ртищев, Э.А.Штейнман. ФТТ, 26, 1772 (1986).

Л13. Ж.йрицэль, Дислокации. Москва, Мир, 1965.

Ли. Т.Кленова, М.Молоцкий. ФТП, 20, 472 (1986).

Л15. S.Winter. Phys.Stat.Sol. 78 (b), 637 (1977).

Л16. О.Klsle1owski -Xemmer1 ch, G.Weber, II.Alexander. J.Electronic Mater. 14a, 387 (1985).

Л17. в.в.кнедер, В.Я.Кравченко, Т.Р.Мчедлидзе, Ю.А.Опипьян, Д.Е.Хмельницкий, А.И.Шалынин. Сборник докладов V Мевдународаой конференции "Свойства и структура дислокаций

в полупроводниках", Москва, 1986. Издательство ИФТТ, Черноголовка, 1989, стр. 118.

Л18. W.Schroter. Inst.Phys.Conf.Ser. 46, 114 (1978).

Л19. L.Kimerllng, J.Patel. Appl.Phys.Lett. 34, 73 (1979).

Л20. D.Merge1, R.Labush. Phys.Stat.Sol. 41, 431 (1977).

Л21. S.Winter. Electron-strain Interaction in crystals

with static strain fields. Umea University, Sweden, 1977'.

Л22. Н.С.Минаев, А.В.Мудрый. Phys.Stat.Sol. 68 (a), 561 (1981).

Л23. R.Sauer, C.Kisielowski-Kemmerlch, H.Alexander. Phys.Rev.Lett., 57, 1472 (1986).

Л24. А.Н.Изотов, А.И.Колюбакин, С.А.Шевченко, Э.А.Штейнман. ДАН СССР, 305, 1104 (1989).

Л25. A.Peaker, B.Hamilton, G.LahlJi, I.Ture, G.Lorlmer.

Europ.Mater.Research Ser. Sump. Strasbourg, Paper B, 2, 1 (1989).

Л26. P.Emtage. Phys.Rev. 163, 865 (1967).

Л27. С.Бажокин, Д.Паршин, В.Харченко. ФТТ, 24, 1411 (1982;.

Л28. В.Белявский, В.Свиридов. ФТТ, 24, 1654 (1982).

Л29. В.Ф.Гантмахер, И.Б.Левинсон. Рассеяние носителей тока в металлах и полупроводниках. М., Наука, 1984.

ЛЗО. R.Newman. Phys.Rev. 105, 1715 (1957).

Л31. J.Batstone, J.Steeds. Proc.of the 44th Annual Meeting of EMSA, San Francisco Press, p.818 (1986).

Л32. M.Suezawa, Y.Sasaki, K.Sumlno. Phys.Stat.Sol. 79(a), 173 (1983).

JT33. Ю.Демков, В.Островский. Метод потенциалов нулевого радиуса в атомной физике. Л., ЛГУ, 1975.

Л34. Э.И.Рашба, В.И.Шека. • // "Landau level Spectroscopy", Ed. G.Lanwehr, E.Rashba, p.131-206, 1991.

Л35. E.Pakulls, C.Jeffries. Phys.Rev.Lett., 47, 1859 (1981).

Л36. Л.Д.Ландау, Е.М.Лифшиц. Квантовая механика

(нерелятивистская теория). Издание 2-ое, Москва, 1963,

стр.498.

Л37. G.Landwehr, P.Handler. J.Phys.Chem., 23, 891 (1962).

Л38. Б.М.Вул, Э.И.Заварицкая. ЮТФ, 76, 1089 (1979).

Л39. Н.Абросимов, А.Баженов, К.Брантов, В.Татарченко.

Рост кристаллов. М., Наука, 1986. Том 15,. стр.187. Л40. В.Гончаров, С.Ерофеева, Э.Суворов. Кристаллография, 32, U0 (1987).

Л41. Y.Hlggs, E.LIghtowlers, P.Klghtiey.

Mat.Res.Soc.Symp.Proc. 163, 57 (1990).

РГП ПВДФ,зак.ЗП,тир. 120,уч.-изд.л.2,4; 22/1У-1993г. Бесплатн?